双边缘技术多普勒测风激光雷达
姓名：
学号：
学院：
专业：
联系方式：
2017-2-23
双边缘技术多普勒测风激光雷达研究
摘要：对双边缘技术多普勒测风激光雷达进行了介绍，描述了其应用背景和系统总体结构，对比了瑞利散射和Mie散射测风激光雷达的不同，深入介绍了两个相关系统，其中包括光纤分束器在系统中的使用。
关键词：双边缘技术；瑞利散射；Mie散射；多普勒测风激光雷达
中图分类号：TN958.98文献标识码：A
Research of the Double-edge Technique for Doppler Wind Lidar
Abstract:The double-edge technique for Doppler wind lidar is presented. The application background and the overall structure of the system are described, and the Rayleigh and Mie scattering lidar are compared.Two systems are further discussed, including the application of fiber splitter in one system.
Key word:the double-edge technique;Rayleigh scattering; Aerosol Scattering; Doppler wind lidar
1 引言
风场的观测，在科研、国防、天文等方面都有重要的学术价值和应用前景。尤其是对大气边界层以及对流层的观测，对海洋上的人类生产生活具有重要作用，可为船只提供飓风和龙卷风暴雨警报，对潮高、风暴潮、海浪等的预测；监测机场上空范围内的风切变可以为飞机、航天飞机的安全起飞和降落提供保障；填补全球对流层风场数据的空白，可提高对大气过程的理解、提高数值天气预报水平等。
多普勒激光雷达能够获得高空间和时间分辨率的大气风场，已被认为是精确测量全球三维风场的唯一有效手段。多普勒测风激光雷达具有时空分辨率高、可重复性好、探测误差小等特点。而直接测量测风激光雷达可以同时分析气溶胶和分子散射信号，能实
现全球范围（大空间范围）的风场观测，因为有些区域气溶胶密度较高，有些区域气溶胶密度相对较低[1-2]。
2双边缘技术多普勒测风激光雷达理论研究
2.1 相干探测和直接探测技术
多普勒激光雷达包括相干探测和直接探测技术。
相干探测激光雷达灵敏度和测量精度较高，可以利用大气中的Mie散射信号，是历史上最早开始研究的多普勒测风激光雷达系统，基本思想是将含有多普勒频移的大气回波光信号与不含多普勒频移的本振激光信号进行光学上的干涉，并从干涉项中提取多普勒频移信息。相干探测技术对信号光的相位、偏振态很敏感，测量灵敏度很高。但同时高的测量灵敏度对脉冲激光器的脉冲线宽和频率稳定性、光学望远镜和光学接收机的光学加工精度都提出了很高的要求。而且由于其对激光信号偏振态的敏感，激光在大气传输过程中大气扰动导致的退相干会严重的影响相干测量的结果。
直接探测的基本思路与相干探测不同。在直接探测技术中，将出射的激光脉冲与大气回波信号的频率差通过技术手段映射到光信号的强度变化或者强度分布变化上来，转化了测量对象，使测量本身不再对信号的偏振态和相干性敏感，而是仅对信号强度的变化敏感。测量的信噪比和信号强度直接挂钩。而要实现测量对象从频率变化量到光强变化量的转变，需要用到具有“频率一强度”特性曲线的器件，称之为鉴频器。风速导致的多普勒频率变化相比于激光本身的频率绝对值是一个很小的量，所以测量所使用的器件需要具有这样的输入输出特性：在微小的频率变化输入下输出可观的光强度变化或者光强分布变化。通常在脉冲测风激光雷达系统中使用的鉴频器有干涉仪，比较典型的如：Fabry-Perot(F-P)标准具、Fizeau干涉仪，Mach-Zehnder(M-Z)干涉仪等；或者使用分子或原子的吸收谱线，典型的如：碘分子滤波器、钠原子滤波器等[3]。
直接探测测风激光雷达技术按照测量物理量不同，主要分为两类：条纹成像技术和边缘技术。
条纹成像技术利用干涉仪在不同频率的光信号下显现的干涉条纹位置的不同，通过分析干涉条纹位置的变化，来提取信号的频率信息，即将频率变化转化为信号强度分布变化。
边缘技术的基本思想是利用干涉仪或者分子原子吸收谱线的频域透过率曲线，将光信号在频率上的变化转变为光信号在鉴频器上的强度透过率变化。即将频率变化转化为信号强度变化。由于釆用的鉴频器透过率曲线在频域上非常陆峭，很小的信号频移就可以产生很大的透过率变化。虽然在转化待测量的过程中不可避免的引入了新的误差源，但却是一种有效的测量微小量的技术思路。
在边缘技术的两类鉴频器中，分子或原子吸收谱线作为鉴频边缘的优点是鉴频边缘的参数和特性都是固定的，由原子或分子自身的物理性质决定，避免了观测中边缘曲线自身变化引入的系统误差。但同样是由于分子或原子吸收谱线的确定性，对激光雷达的工作波长就有所限制（例如使用碘吸收谱线鉴频的激光雷达就必须使用532nm的激光
光源）[4]，而且对于激光器在观测期间的绝对频率稳定性要求很高，否则激光器出射激光的频率抖动或者长期漂移就会被系统误认为是多普勒频移，这就对激光器的温控和频率反馈调节提出了很高的要求。相比较而言，光学干涉仪则在波长适应性和对激光器稳频要求等方面相对更有优势，也使得干涉仪，尤其是F-P 干涉仪成为广泛应用于边缘技术测风激光雷达中的鉴频器[5]。
2.2 瑞利散射和Mie 散射
激光雷达对大气风速观测的物理基础是激光与大气发生相互作用，作用之后的光信号中包含了大气的风速信息。在脉冲多普勒测风激光雷达工作中，通常主要考虑瑞利散射、米散射、非弹性散射拉曼散射、布里渊散射，以及吸收、荧光等[6]。
由于激光与大气中的气体分子相互作用发生的散射主要由瑞利散射描述，基于大气分子散射的激光雷达也可以被称为瑞利激光雷达[7]。瑞利散射理论中，假定大气中的散射体是球形的，不考虑任何震动或者转动状态的影响，那么在大气中的散射体直径远小于光波长的情况下，作用在散射体上的电场可以看作是交变的均匀电场。散射体在这种电场中，只会极化产生电偶极矩，而不会产生更高级的电矩。根据电磁理论，偶极振子的辖射功率正比于振子角频率的四次方，也就是波长的负四次方。
瑞利散射以英国物理学家Lord Rayleigh 的名字命名，描述的是一种粒子尺寸小于入射光波长的光散射，其散射截面σ与入射光波长λ的关系可表示为:
41
σλ∝（1）
即散射截面反比于入射波长的四次方，测量波长λ越短，瑞利散射截面σ越大，瑞利散射回光信号越强。
由于瑞利散射粒子的尺寸小于入射光波长，所以发生瑞利散射的主要是大气中尺寸较小的各种原子和分子等。瑞利散射也是完全弹性散射，散射光波长和入射光波长相等。瑞利散射截面比Mie 散射小，但相对于其他散射机制还是比较大的，当雨后初晴大气洁净时，会看到久违的蓝天，正是因为此时大气中气溶胶较少，高空瑞利散射占主导地位，大气分子和原子对波长较短的蓝光具有较强的散射。
Mie 散射也称为米散射，是波长的函数，Mie 散射的信号强度取决于气溶胶的密度，对于不同地区、不同高度和时间，其变化范围相当大。
米散射以德国物理学家Gustav Mie 的名字命名，描述的是一种直径与激光波长相当或大于激光波长的微粒子产生的光散射，其散射截面积与粒子直径的关系为
(R)(R)(R,r)()N N r dr ππσσ∞=?（2） 其中，(R)N 为散射粒子数，是直径为()r πσ的粒子的后向散射截面。
由于发生Mie 散射作用的粒子尺寸与发射激光波长相同或大于激光波长，所以发生米散射的主要是大气中颗粒较大的气溶胶粒子。米散射是完全弹性散射，回光信号波长与发射波长相同，不能反映散射物质的结构信息，但米散射散射截面较大，且后向散射较强，会产生较大的后向散射信号，且散射截面与波长无明显依赖关系，这正是大量气
溶胶存在时天空呈现白色的原因所在。
在气溶胶后向散射较强的区域（在边界层附近，垂直高度为0~2 km ），基于气溶胶的测风激光雷达提供了高频谱分辨率和高灵敏度测量的可能性，但是基于气溶胶后向散射的激光雷达系统不能测量高垂直高度的参数[8]。激光波长多选择1064nm 和532nm [9]。对于在高层大气（高对流层至平流层顶区域5~40 km ），由于高空气溶胶成分很少，气溶胶浓度较低，基于气溶胶的测风激光雷达就无能为力了，只能是利用分子后向散射信号。而由于分子的后向散射信号强度与发射激光波长的负四次方成正比，且人眼在紫外波段可承受的光强要比可见和近红外区高出3个数量级，所以发射激光波长多选取355 nm 的紫外光。虽然较宽的分子后向散射频谱限制了风速测量的灵敏度，但是分子散射提供了一个全球基础上的可靠而相对稳定的散射源，这对于高层大气风速测量以及星载风场测量是特别重要的[10]。
2.3 多普勒效应
脉冲多普勒激光雷达是利用大气对激光的多普勒效应工作的。多普勒效应是指当波源和观测者在存在相对运动时，观测者接收到的波的频率与波源发出波的频率不同的现象。远离波源会导致观测到的波的频率降低，而靠近波源则会导致升高，而且降低和升高的程度与观测者相对波源的运动速度成正比。
这种现象最初是对于声波现象的描述，但是原理对于电磁波也完全适用。如果可以获知多普勒现象中的频移量大小，那么在标准波速己知的情况下，我们就可以获得波源与接收者之间的相对运动速度。鉴于我们对于大气中的光速有着非常精确的认识，利用光波的多普勒效应对远距离目标、非合作式目标的测速成为了一种有效的遥测测速方法
[11]。
多普勒测风的基本工作原理如下：
激光雷达将波长为0λ（00f c λ=）的激光发射到大气中，假定被照射到的大气粒子（主要是大气分子和气溶胶粒子）在视线方向上相对于光源（激光雷达）有径向移动速度V ，则在大气粒子处看来光波频率为 0(1)V f f c
=+（3） 之后，大气粒子将光波反射或散射回来，由激光雷达望远镜接收。由于此时的光源（大气粒子）具有移动的速度V ，那么信号接受者（激光雷达望远镜处）看来，回波信号的频率应该为： 02(1)V f f c
=+（4） 总体来看，大气的运动速度参与作用了两次多普勒频移。如果能够获得出射激光和大气散射信号的频率，就可以反演得到被探测区域的风速。
2.4双边缘技术
边缘技术是一种非常有效的测量微小频率差异的方法。在边缘技术中，鉴频器的频
域透过率曲线有一个大斜率的边缘，系统设计保证激光的频率处于该边缘上。陡峭的边缘使得一个很小的多普勒频率变化（由大气风速导致）可以转化为较大的光信号透过率变化，因此通过测量比较出射激光和大气返回的激光信号在鉴频器上的透过率变化，并且对照事先测得的鉴频器谱线特性等，就可以得出大气回波信号中携带的多普勒信息[12-13]。
双边缘技术在边缘技术的基础上，引入了一个新的频谱形状完全相同的窄带鉴频器，两个鉴频器的频谱对称分布在出射激光频率两侧，斜率相反。当回波信号的频率偏离出射激光频率后，回波信号在两个鉴频器上的透过率相比较出射激光都会发生变化：在一个鉴频器上表现为透过率变大，另一个则是相反的变小。而且由于鉴频器的频谱在相应的频域范围内是对称的，所以变化的程度都是相同的。因此对同样大小的多普勒频移，双边缘技术可以产生两倍于边缘技术的透过率差异[14]。
图1 双边缘技术原理
在双边缘技术中，激光被放置在两个鉴频器频谱的交点位置处。如果是用于Mie 散射信号测量的话，两个鉴频器的交点会选择在半高宽位置处，因为在该位置曲线的斜率最大，能够获得最佳的测量灵敏度。如果是用于瑞利散射信号测量的话，两个边缘鉴频器的频谱需要位列在分子后向散射的谱线两侧，由于分子后向散射谱比较宽，两个鉴频器频谱位置距离较远，交点会落在透过率较低的位置，如图1所示。相对于单边缘技术而言，信号变化增倍，测量精度提高。
但是，在双边缘技术测量分子散射信号时还存在一个问题。在风速测量中，为了确定出射激光频率在鉴频器边缘上的位置，需要将出射激光分出很小的一部分直接进入鉴频器和探测器，计算出射激光在边缘鉴频器上的透过率，得出出射激光脉冲在鉴频器谱线上的位置，同时这个初始值也被用于反馈控制系统中，随时监测其与设定值的差别并通过调节鉴频器频谱位置来补偿。可是在针对分子散射信号的双边缘技术中，两个鉴频器需要分列大气分子后向散射谱两侧，两鉴频器谱线的峰值间距比较大，两频谱交点位置的透过率很低。这就会导致在该频率点上进行出射激光的透过率测量信噪比很低（通过鉴频器后的信号强度很弱）。
为了解决这个问题，可以在双边缘鉴频器的基础上，额外增加一个激光频率锁定用鉴频器，演变为三通道技术[15]。这个新增的锁定鉴频器和两个边缘鉴频器的频谱有固定
的峰值间距，通过设计这个间距，可以使两边缘鉴频器的频谱交点对齐锁定鉴频器频谱的半髙位置（斜率最大的位置，也即出射激光频率位置对应锁定鉴频器的频谱半宽位置。这里的透过率较高，可以获得比较好的测量信噪比，同时斜率最高，对频率的变化比较敏感。如下图所示。
图2 三通道技术原理
在实际实现过程中，可以在出射激光通过望远镜发射进入大气之前，通过光学手段提取一小部分光，称为参考光。将参考光分为两部分，分别导入锁定信号通道（经过锁定鉴频器然后进入探测器）和锁定能量通道（直接进入探测器），锁定信号通道和锁定能量通道的探测结果相除就可以得到出射激光在锁定鉴频器上的透过率。 ()l ls L le
k N T N ν=（5） 其中l k 是光强校准系数，由参考光分别进入锁定信号通道和锁定能量通道的光强比例决定，ls N 和le N 分别表示锁定信号通道和锁定能量通道探测器测得的光子数。
当激光脉冲的中心频率或者鉴频器的位置发生变化时，出射激光频率就会偏移锁定鉴频器频谱的半高位置，微小的频率变化会在锁定鉴频器上导致很大的透过率变化。监测参考光在锁定鉴频器上的透过率值并与预设值对比，得出频率变化的方向和大小，通过反馈系统调节鉴频器的频谱位置，使出射激光位置重回锁定鉴频器半高处。由于锁定鉴频器和两个边缘鉴频器三者的频谱具有固定的频谱间距，激光位置也就同时重新回到了两边缘鉴频器的交点处[16]。
在大气信号采集和分析方面，三通道技术与之前所述双边缘技术相同。大气回波信号分为3部分，分别进入两个信号通道（通过两个边缘鉴频器后进入探测器）和一个信号能量通道（直接进入探测器），通过对大气回波信号在两边缘鉴频器上的透过率（如图中的阴影部分）变化进行定量分析提取多普勒频移信息。
由于1T 和2T 可以写作：
11s e
k I T I =（6） 22s e
k I T I =（7） s k 是校准系数，反映信号通道和能量通道的光强分配比例，1I 和2I 两信号通道测得的信号强度，e I 是信号能量通道测得的信号强度。
11221122(,)(,)()(,)(,)l l l l I I R I I ννννννννννννν+?-+??=+?++?（8） 径向风速可表示为： 1100[(,)()]22r d d L V R T T λλ
νννν--==+-（9） 其中，1(,)R T ν-和1()L T ν-分别是(,)R T ν和()L T ν的反函数。
3典型系统介绍
一般系统都包括以下几个子系统[15]：
发射系统：激光雷达的光源，为大气探测和激光频率分析提供稳频的激光脉冲； 接收系统：由发射望远镜和接收望远镜组成，发射望远镜将激光器发出的探测用激光脉冲进行扩束后发射进入大气，接收望远镜收集待探测区域的大气回波信号并传导给接收机；
接收机：光纤分束器将望远镜采集到的大气回波信号和激光器发出的参考光信号导入光学接收机，在接收机里借助鉴频器、光电探测器进行光信号的频率分析和强度探测；
系统控制与数据采集部分：控制系统内各器件的工作并负责采集和处理接收机中传出的探测器信号。
3.1基于光纤耦合的瑞利散射多普勒测风雷达系统
图3基于光纤耦合的瑞利散射多普勒测风雷达系统结构图
3.1.1发射系统
激光器作为激光雷达的光源，其提供的激光脉冲质量直接关系到激光雷达的工作性能。当测风激光雷达系统以大气分子的瑞利散射作为主要探测目标，根瑞利散射与波长的四次方反比关系，选用较短的波长有助于获得更强的后向散射系数，从而在同样的发射能量下获得更强的回波信号。此时大多选择355nm激光器[17]。
3.1.2接收系统
激光雷达接收系统是激光雷达旳核心部分，用于对出射激光和大气回波信号进行频率鉴别。接收系统的性能和工作表现直接影响激光雷达的测量精度和误差[18]。
通常，鉴频器、滤光片、分束器、透镜以及探测器等构成接收系统的光电元器件会被安放在光学平台上或者安装在一个接收机内。早期的激光雷达系统由于分立器件的体积因素及反复进行实验调试等多方面需要，很多接收系统的设计会考虑使用光学平台的形式而现在随着各项光电器件的发展以及激光雷达技术进步，集成度较高的接收机形式以其体积小、稳定性高、在激光雷达系统内便于灵活安置的优势，越来越多的被用于在研的激光雷达系统中。
从测风性能来说，接收机设计的目标是实现尽可能高的测风灵敏度，同时减小测风误差，这些主要是通过依据三通道原理对F-P标准具的设计来实现的。由于激光雷达测量范围内有可能有Mie散射信号出现，F-P标准具设计时还需要平衡Mie散射信号和瑞利散射信号的测风灵敏度，使两者相等，以便Mie散射信号能作为可用信号参与测风，而不是需要单独处理或者作为噪声扣除。接收机内部光路设计原则是为F-P标准具提供
理想的光路，来发挥标准具的设计性能，这里性能具体表现为标准具的频谱曲线。为了提高系统的信噪比，还需要接收机具有高的光学效率和光电探测效率。
从工程应用来说，一方面需要减小接收机的体积以适应车载系统有限的内部使用空间，另一方面需要提高接收机在可能发生的震动环境下的稳定性，这需要通过减少接收机内的器件数量、设计简单稳固的内部结构、使用机械稳定性较好的器件来实现。
接收系统各部分：F-P标准具：提供边缘鉴频器和锁定鉴频器，对光信号进行频率分析；多模光纤分束器：按照设计的光强比例对光信号进行分束；光电倍增管（PMT）探测器：用于对光信号进行强度检测；准直和会聚透镜：用于将光束准直成平行光入射F-P标准具以及将通过标准具后的平行光聚焦进入探测器。
接收望远镜是固定指向的折反式卡塞格林望远镜，可以在较小的体积内实现较长的焦距，而且几乎全部的元件都可以在望远镜出厂前完成固定、准直和校准，极大的提高了系统的坚固性、稳定性。
图4 接收系统
在接收望远镜的焦点处，使用多模光纤来釆集和传输望远镜采集到的大气回波信号，光纤的芯径要大于焦点弥散斑直径、光纤的数值孔径对应的接收角度要大于焦点位置处光线的发散角，但同时光纤芯径和数值孔径也不能过大以免引入不必要的背景信号。根据综合考虑标准具的通光口径等因素最终选择了芯径200μm，数值孔径0.22的多模石英光纤作为信号传输光纤。同时，为了滤除背景光，信号光进入光纤前还需要使用窄带干涉滤光片进行滤波。
图5 光学接收机结构
如图所示，激光器发射的激光脉冲中分离出的参考光经过光纤分束器1进入接收机，分束器1将参考光分为20%和80%两部分，80%经过准直透镜，转化为平行光，入射到标准具的锁定通道上，通过标准具之后再由会聚透镜聚焦，进入PMT4探测器，是为锁
定信号通道；分束器1分出的20%的光则直接进入探测器PMT5，是为锁定能量通道。
望远镜接收到的大气回波信号由光纤分束2采集并传输进入接收机，分为10%和90%两部分，10%直接进入探测器PMT1，是为信号能量通道；90%的部分再经过光纤分束器3，等分为两部分，分别经过准直透镜准直成平行光，入射到标准具的两个边缘通道上，再聚焦到探测器PMT2和PMT3上，是为信号通道1和信号通道2。
PMT4和PMT5的光脉冲由探测器探测、采集卡抽样釆集，得出两个电信号脉冲。两个电信号脉冲的峰值高低可能略有不同，但是半高全宽和脉冲形状基本一致。将两个电信号脉冲各对应位置的采样点相除，得到一个比值，然后将所有采样位置上比值求平均，就可以得出锁定激光在锁定鉴频器上的透过率值。
光纤分束器体积小，便于在紧凑型的接收机内部安装，受震动影响小，多模光纤分束器的分束比也比较稳定，而且光路全封闭，不会逸散杂散光或者受杂散光影响。但是光纤分束器也会引入一定的误差，需要在系统使用之前进行测量和校正[17]。首先，光纤分束器分束比的理论设计值和实际值有一定的偏差，其次，光纤有一定的损耗，定义为光纤各输出端能量之和与输入端能量之比。在锁定通道，因为测量信噪比高，所以分束器损耗的影响不明显。但在信号通道，因为大气回波信号弱，所以损耗的影响比较大。
将积分球引入激光雷达的锁定通道光路中，放置于光纤分束器设计分束比之前，将分束器的出口端入射到PMT上，PMT的信号再输出到示波器，在示波器上显示脉冲波形。
图6光纤分束器分束比的测量
在光纤分束器分束比测量实验的基础上，在分束器前加入了一根光纤跳线。在实验中测量光纤跳线输出端的能量作为分束器输入的总能量，之后将光纤与分束器串联测量分束器两输出端的信号强度之和，求得能量在分束器内的衰减。
图7光纤分束器能量损耗的测量
3.2 基于Mie散射和瑞利散射的多普勒测风激光雷达
系统结构图如图9，激光器为354.89nm的Nd：YAG激光器，接收系统为口径20cm
的卡塞格林望远镜。瑞利探测部分光谱仪利用F-P干涉仪和双边缘探测技术，而Mie散射部分使用斐索干涉仪[19]。瑞利散射部分在探测高度为17km以下的风速，精确度高。瑞利散射部分接收效率为 1.5%，Mie散射部分接收效率为0.6%，因此两者都使用了ACCD(增强型CCD)，显著提高接受能力[20]。
仪器设计时飞行高度最高12km，仪器体积为3m3，重量550kg。激光发射系统中，激光通过三个反射镜后发射到大气层，最后一个反射镜与接收系统光轴成45°，形成了共轴系统，激光波长354.89nm，脉冲能量55-65mJ，脉冲重复频率50Hz，脉冲宽度25ns(FWHM)，脉宽45MHz(FWHM)。
接收系统为口径20cm的卡塞格林望远镜，视场为100μrad，焦距1.5m，F/7.5，通过中继系统和两个反射镜后，中继系统放大率21.4，接收信号入射到两个光谱仪。
图中紫外相机用于校正瑞利光谱仪的光谱响应。滤光片光谱宽度2.6nm，用来滤除可见光、红外光和太阳背景光。视场光阑口径200μm，用来限制视场，防止100μrad以外的光进入系统。而之后的孔径光阑是用来限制进入到光谱仪中的光，全视场角1mrad。激光输出的光有一部分通过光纤，用来校正光谱仪的光谱透过率，光纤口径200μm，长4m。
图8 Mie散射和瑞利散射测风激光雷达
4总结
从多普勒频谱分析的原理上讲，分子散射和Mie散射的谱检测方法相同，都是利用Fabry-Perot 标准具透过率曲线的边缘技术。在结构上，这两种检测方式的标准具结构是完全相同。所以，在技术上基于Mie散射的测风激光雷达的实现，也就基本证明了基于瑞利散射的测风激光雷达的测量能力。由于人类活动和工业排放，陆地上空的气溶胶分布密度相对较大，在对流层以下的测量可以采用Mie散射的探测；而海洋上空尤其是南半球表面上的气溶胶分布密度较小，主要是基于分子散射的多普勒测量。所以，基于分子散射和基于Mie散射的多普勒测量是实现全球风场测量的基础，二者是互相补充的[21-22]。
参考文献：
[1] 周小林, 孙东松, 钟志庆,等. 多普勒测风激光雷达研究进展[J]. 大气与环境光学学
报, 2007, 2(3):161-168.
[2] 竹孝鹏, 刘继桥, 陈卫标. 大气温度对基于瑞利散射双边缘技术激光测风雷达的影
响[J]. 中国激光, 2010, 37(8):2005-2009.
[3] 上官明佳, 夏海云, 华政宇,等. 瑞利多普勒测风激光雷达的频率标定方法[J]. 强激
光与粒子束, 2015, 27(1):292-298.
[4] Wang J, Dehring M, Nardell C A. Direct detection Doppler wind lidar: ground-based
operation to space[J]. Proceedings of SPIE - The International Society for Optical Engineering, 2003, 5154:93-104.
[5] 夏海云, 孙东松, 沈法华,等. 双边缘技术多普勒测风激光雷达标准具的优化[J]. 强
激光与粒子束, 2006, 18(11):1774-1778.
[6] 沈法华, 舒志峰, 董吉辉,等. 瑞利散射测风激光雷达接收机的研究[J]. 红外与激光
工程, 2008(S3):125-129.
[7] 岳川. 北京上空中层大气的瑞利激光雷达观测与研究[D]. 中国科学院研究生院(空
间科学与应用研究中心), 2015.
[8] 夏海云. 基于气溶胶后向散射的双边缘直接探测多普勒测风激光雷达研究[D]. 苏
州大学, 2006.
[9] 郭文杰. 532nm瑞利多普勒激光雷达若干关键技术和大气重力波观测研究[D]. 中国
科学院国家空间科学中心, 2016.
[10] 唐磊, 吴海滨, 孙东松,等. 瑞利散射多普勒测风激光雷达系统误差分析[J]. 红外与
激光工程, 2014, 43(11):3570-3576.
[11] 关塞, 杨国韬, 程学武,等. 瑞利散射激光雷达强光感生噪声修正的新方法及大气温
度探测[J]. 中国激光, 2014, 41(7):228-235.
[12] 蒋立辉, 庄子波, 李勇. 基于双边缘技术的低空测风激光雷达分析[C]// 全国光电技
术学术交流会会议. 2006:247-251.
[13] Mckay J A. Modeling of direct detection Doppler wind lidar. I. The edge technique.[J].
Applied Optics, 1998, 37(27):6480-6486.
[14] 夏海云, 孙东松, 沈法华,等. 基于双F-P标准具的直接探测测风激光雷达[J]. 红外
与激光工程, 2006, 35(s3):273-278.
[15] 舒志峰, 徐文静, 唐磊,等. 基于瑞利散射的测风激光雷达研制[J]. 红外与激光工程,
2011, 40(11):2153-2157.
[16] 韩燕, 孙东松, 翁宁泉,等. 60km车载瑞利测风激光雷达研制[J]. 红外与激光工程,
2015, 44(5):1414-1419.
[17] Khaykin S M, Hauchecorne A, Porteneuve J, et al. Ground-Based Rayleigh-Mie Doppler
Lidar for Wind Measurements in the Middle Atmosphere[C]// European Physical Journal Web of Conferences. European Physical Journal Web of Conferences, 2015.
[18] 胡冬冬. 平流层测风激光雷达光学接收机研制及性能分析[D]. 中国科学技术大学,
2015.
[19] Reitebuch O, Lemmerz C, Nagel E, et al. The Airborne Demonstrator for the
Direct-Detection Doppler Wind Lidar ALADIN on ADM-Aeolus. Part I: Instrument Design and Comparison to Satellite Instrument[J]. Journal of Atmospheric & Oceanic Technology, 2009, 26(2009-12):2501-2515.
[20] Paffrath U, Lemmerz C, Reitebuch O, et al. The Airborne Demonstrator for the
Direct-Detection Doppler Wind Lidar ALADIN on ADM-Aeolus. Part II: Simulations and Rayleigh Receiver Radiometric Performance[J]. Journal of Atmospheric & Oceanic Technology, 2009, 26(2009-12):2516-2530.
[21] 唐磊, 蒋杉, 李梓霖,等. 瑞利测风激光雷达系统性能改进与中高层大气风场观测[J].
中国激光, 2016(7):263-272.
[22] 胡冬冬, 孙东松, 舒志峰,等. 瑞利测风激光雷达接收机校准[J]. 红外与激光工程,
2012, 41(2):369-374.